Producción de diamantes utilizando intensos haces de iones pesados ​​en las instalaciones de FAIR y aplicación a la física planetaria

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 1459 (2023) Citar este artículo

620 Accesos

Detalles de métricas

Se supone que los diamantes están abundantemente presentes en diferentes objetos del Universo, incluidos meteoritos, estrellas ricas en carbono y planetas extrasolares ricos en carbono. Además, se ha verificado experimentalmente la predicción de que en las capas profundas de Urano y Neptuno, el metano puede sufrir un proceso de separación de fases en diamante e hidrógeno. En particular, se han utilizado láseres de alta potencia para estudiar este problema. Por tanto, es importante, desde el punto de vista de la astrofísica y la física planetaria, seguir estudiando los procesos de producción de diamantes en el laboratorio. En el presente artículo, presentamos simulaciones numéricas de la implosión de una muestra sólida de carbono usando un haz de uranio intenso que será entregado por el sincrotrón de iones pesados, SIS100, que está en construcción en la Instalación para la Investigación de Antiprotones e Iones (FAIR), en Darmstadt. Estos cálculos muestran que utilizando nuestro esquema experimental propuesto, se pueden generar las condiciones extremas de presión y temperatura necesarias para producir diamantes de dimensiones mm3.

Los diamantes son omnipresentes en el Universo. Los diminutos diamantes (nanodiamantes) que contienen hasta 2000 átomos de carbono abundan en los meteoritos, mientras que algunos se forman en las estrellas incluso antes de que existiera el Sistema Solar1. También se propone que los diamantes existen en estrellas ricas en carbono, particularmente en las enanas blancas2. Además, se espera que algunos planetas extrasolares ricos en carbono puedan ser diamantes casi puros3,4. Dado que acceder a dichos objetos directamente es obviamente extremadamente desafiante, los estudios complementarios de los procesos que conducen a la producción de diamantes en el laboratorio serán muy útiles para comprender la formación y evolución de diferentes objetos celestiales. Esto se puede lograr sometiendo al carbono y sus compuestos a las condiciones físicas extremas que existen en el interior de los planetas y estrellas que transforman el carbono en diamante. Otra área de investigación que se beneficiará de estos estudios es la investigación de las condiciones de formación de varias estructuras de carbono desordenadas por apilamiento producidas como resultado de grandes impactos de asteroides. Por ejemplo, estructuras de diamantes llamadas diaphites5,6,7, que se han descubierto en los sitios de impacto, Canyon Diablo y Popigai. Debido a las propiedades electrónicas y mecánicas especiales de estas formas de diamante, pueden tener un alto potencial industrial, lo que subraya su importancia.

Los experimentos de alta presión sugieren que una gran cantidad de diamantes se forman a partir del metano en los planetas gigantes de hielo, Urano y Neptuno. En un experimento reciente8, en el que una muestra de poliestireno se comprimió dinámicamente con un láser, se lograron las condiciones físicas extremas que se espera que existan a unos 10 000 km por debajo de las superficies de Urano y Neptuno. Estos incluyen una presión de 150 GPa y una temperatura de 5000 K. Este experimento ha demostrado la separación de carbono-hidrógeno y la precipitación de diamantes en estas condiciones. En otro experimento9 que utilizó un pulso de láser de 100 femtosegundos para irradiar una muestra de grafito pirolítico altamente orientado, se observó la formación de cristales de diamante cúbico a nanoescala en áreas irradiadas con láser.

Los haces de partículas intensas ahora se consideran una nueva herramienta que se puede utilizar para generar muestras extendidas de materia de alta densidad de energía (HED) con condiciones bastante uniformes. Es interesante observar que el equilibrio termodinámico local se establece en el material debido a la larga vida útil de la muestra, en comparación con los objetivos calentados por láser. Se está construyendo en Darmstadt un complejo acelerador único llamado Instalación para la Investigación de Antiprotones e Iones (FAIR). Este es un proyecto internacional que incluye la construcción de un sincrotrón de iones pesados, SIS100, que entregará intensos haces de partículas de todas las especies estables, desde protones hasta uranio. La física de alta densidad de energía (HED) es uno de los campos de investigación que se estudiará a fondo en esta instalación. Se ha formado una colaboración internacional llamada HEDP@FAIR10 para supervisar la construcción de las instalaciones experimentales y luego para organizar la ejecución de los experimentos. Se ha elaborado una interesante propuesta científica para los experimentos de física del HED que llevará a cabo esta colaboración. Esta propuesta experimental es el resultado de extensos estudios teóricos durante las últimas dos décadas, que incluyen simulaciones numéricas detalladas y modelos analíticos reportados en numerosas publicaciones, ver por ejemplo11,12,13,14,15,16,17,18,19,20, 21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33,34. Según estos estudios, se puede emplear un haz de iones para generar materia HED utilizando dos esquemas completamente diferentes. En un caso, los estados de alta entropía y alta presión se generan en el material sólido mediante el calentamiento uniforme e isocórico directo del haz. La expansión isoentrópica posterior del material calentado permitirá acceder a estados HED importantes, incluido un líquido caliente expandido, un estado líquido-gas bifásico, parámetros críticos y plasmas fuertemente acoplados. Dichos experimentos denominados HIHEX (Calentamiento y expansión de iones pesados) se realizarán en FAIR para medir la ecuación de estado (EOS) y las propiedades de transporte de estas diferentes fases de la materia HED.

En el segundo esquema, se utiliza un haz de iones intenso con un punto focal anular para impulsar un objetivo cilíndrico de varias capas, que se compone de un material de muestra encerrado en una capa pesada de un material de alto Z. Esta configuración de haz-objetivo genera un esquema de reflexión de choque múltiple que conduce a una compresión de baja entropía del material de muestra. Tal esquema de compresión produce condiciones físicas extremas que se espera que existan en los núcleos planetarios. Esta propuesta experimental se denomina LAPLAS (Laboratorio de Ciencias Planetarias). Este experimento está diseñado para llevar a cabo investigaciones de física planetaria. También se considera otra versión del esquema LAPLAS en el que el objetivo es impulsado por un haz de iones con un punto focal circular. En tal configuración, el material de la muestra no solo se comprime, sino que también se calienta directamente por el haz. Esto genera una compresión de entropía moderada, que se utiliza en el trabajo presentado en este documento, que se basa en simulaciones hidrodinámicas realizadas utilizando un código hidrodinámico 2D, BIG235. Nuestras simulaciones muestran que utilizando los parámetros del haz de uranio SIS100, es posible producir diamantes a escala macroscópica con dimensiones mm3.

Diagrama de fase de carbono (P–T)36, que muestra el área accesible utilizando la instalación FAIR. A modo de comparación, se incluyen la isentropía de Urano (línea verde)37, la geotermia de la Tierra (línea azul claro)38 y la trayectoria de compresión de un solo choque (línea azul) usando la base de datos SESAME.

En la Fig. 1, que es el diagrama de fase de carbono36, graficamos los valores de presión-temperatura simulados obtenidos en la muestra de carbono, informados en las Tablas 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11 , y 12, mostrando así la región accesible usando la facilidad FAIR. Cada punto representa el punto de presión-temperatura logrado usando un conjunto particular de parámetros de haz y objetivo. Se ve que casi todos los puntos se encuentran en la parte de diamante del diagrama de fase. Esto significa que, en el amplio rango del haz y los parámetros objetivo considerados en este estudio, la muestra de carbono se puede transformar en diamante. La línea continua roja muestra la evolución temporal de la temperatura y la presión en la muestra para un caso particular en el que la intensidad del haz es de 3 × 1011 iones por racimo, el FWHM es de 3 mm y el radio inicial de la muestra es de 0,3 mm (Tabla 3, tercera fila). Esta línea muestra el camino termodinámico seguido por la muestra en este caso, y finalmente entrando en la fase de diamante. A modo de comparación, se incluyen la isentropía de Urano (línea verde)37, la geotermia de la Tierra (línea azul claro)38 y la trayectoria de compresión de un solo choque (línea azul) obtenida utilizando la base de datos SESAME.

FAIR, actualmente en construcción en Darmstadt, Alemania, es un complejo acelerador de iones pesados ​​que explota un sincrotrón con una rigidez de 100 Tm (SIS100) capaz de acelerar cualquier ion desde hidrógeno hasta uranio a energías relativistas por encima de 1 GeV/u. El sincrotrón FAIR será sembrado por la instalación del acelerador de GSI y expandirá enormemente sus capacidades. El objetivo principal de este nuevo acelerador es recrear, en el laboratorio, las condiciones extremas que podrían encontrarse en el universo desde su creación hasta los complejos procesos nucleares que tienen lugar durante la génesis estelar y las explosiones39. Para cubrir la variedad de aplicaciones previstas en FAIR, el acelerador de anillo se complementará con una serie de anillos de almacenamiento dirigidos a isótopos raros40,41,42 y antiprotones43, varias estaciones objetivo y un separador de fragmentos nucleares, como se muestra en la Fig. 2.

Descripción general del complejo acelerador FAIR (rojo) y GSI (azul). La estación de destino HED está ubicada en un edificio de usos múltiples completamente blindado: la cueva APPA. Experimento de materia bariónica comprimida CBM, astrofísica y reacciones de estructura nuclear NUSTAR, investigación de antimateria PANDA. APPA Física Atómica, Plasmática y Aplicaciones.

Para estudios relacionados con HED, FAIR alimentará una línea de luz de iones dedicada con haces de iones pesados ​​con intensidades sin precedentes de hasta 5 × 1011 con grupos de iones tan cortos como 70 a 200 ns44, mientras que los haces de iones pesados ​​con las intensidades más altas serán alcanzado para el estado de carga baja (por ejemplo, U28+). Para aprovechar al máximo esto, un conjunto de imanes superconductores enfocará el haz de iones con una baja relación carga-masa a dimensiones submilimétricas, solo limitadas por la emitancia del haz. Para el estudio presentado aquí, no esperamos que sea necesario alcanzar este límite, ya que el tamaño de haz más pequeño considerado sigue siendo dos veces mayor que el haz de emisión limitada. Cuando se toman en conjunto, las partículas que se encuentran en los intensos pulsos de iones pesados ​​se pueden usar para depositar grandes cantidades de energía por encima de 100 kJ/cm3 en volúmenes de mm cúbicos de manera uniforme en poco tiempo, para alcanzar estados de alta densidad de energía de materia en presión y temperatura. En comparación con otros métodos utilizados para alcanzar estados HED con choques, el calentamiento isocórico alivia el acoplamiento entre la presión y la temperatura que se encuentra en un choque y permite explorar el diagrama de fase-espacio completo de la ecuación de estados. Por otro lado, la alta presión también se puede utilizar para producir un esquema de reflexión de choque múltiple para generar condiciones de núcleo planetario (el experimento LAPLAS). Además, las tasas de deformación encontradas con tal controlador HED son más bajas que las de los choques impulsados ​​por láser más comúnmente utilizados, de modo que se pueden obtener estados HED espacialmente uniformes en equilibrio termodinámico local sobre muestras de mm cúbicos. Por esta razón, se prevé una estación de destino dedicada en la cueva de usos múltiples de APPA45, donde se instalará la configuración de LAPLAS.

En el verano de 2018, se inició la construcción civil de este nuevo acelerador junto a las instalaciones existentes de GSI. Actualmente, los trabajos de obra civil se centran en las áreas experimentales CBM, NUSTAR y APPA, una vez finalizados con éxito los túneles de conexión y sincrotrón. Una gran parte de los componentes del acelerador ya se han entregado y esperan su instalación en una instalación de almacenamiento cercana. Paralelamente, se están realizando experimentos de prueba y puesta en marcha utilizando el inyector GSI actualizado en las instalaciones existentes, hasta que las primeras cuevas entren en funcionamiento en un futuro próximo. A partir de hoy, se espera un aumento gradual del rendimiento FAIR a todas las especificaciones en la segunda mitad de esta década.

En esta sección proporcionamos la geometría haz-objetivo del esquema experimental LAPLAS propuesto diseñado para generar una compresión de baja entropía del material de muestra. Consideramos dos arreglos diferentes de haz-objetivo del esquema que permiten acceder a diferentes partes del diagrama de fase. En un caso, el objetivo es impulsado por un haz hueco que tiene un punto focal anular, mientras que en la otra configuración, el objetivo es irradiado con un haz que tiene un punto focal circular. A continuación describimos en detalle cómo funcionan estos dos esquemas diferentes.

La Figura 3 muestra la geometría haz-objetivo de este esquema experimental. Se considera un objetivo cilíndrico de múltiples capas, que se compone de un material de muestra, que está encerrado en una cubierta pesada de un material de alto Z. Un haz de iones intenso que tiene un punto focal anular (en forma de anillo) incide en una cara del cilindro. El punto focal anular se puede generar utilizando un rf-wobbler que gira el haz con una frecuencia muy alta. Se está diseñando un sistema de este tipo para este experimento en el marco de la colaboración HEDP@FAIR. El análisis detallado de los problemas de simetría de la deposición de energía relacionados con un wobbler se analizó e informó en46, mientras que el diseño de un sistema de wobbler prototipo se informó en47.

Configuración haz-objetivo del esquema LAPLAS utilizando un punto focal anular.

Vista de la sección transversal del objetivo LAPLAS.

El radio interior del anillo se considera mayor que el radio del material de muestra. Esto evita un fuerte calentamiento directo de la muestra por el haz de iones, como se muestra esquemáticamente en la Fig. 4, que representa la vista en sección transversal del objetivo LAPLAS. Además, el radio exterior del anillo del punto focal debe ser más pequeño que el radio exterior del caparazón de alta Z circundante. La figura 4 muestra que se crea una capa de material frío de la carcasa de alto Z conocida como "empujador" o "carga útil" entre el material de muestra y la región calentada por el haz. La carga útil juega un papel importante al colocar la compresión en la adiabática deseada. También se ve que una capa fría alrededor de la zona calentada por el haz actúa como un tamper que confina la implosión por más tiempo. También es deseable que la longitud del objetivo sea menor que el rango de los iones impulsores para que el pico de Bragg no se encuentre dentro del objetivo que asegure una deposición de energía uniforme en la dirección longitudinal. El alto nivel de deposición de energía en el objetivo, eleva significativamente la temperatura que genera alta presión. Esta alta presión impulsa un choque hacia adentro, a lo largo de la dirección radial. El impacto ingresa a la carga útil y, posteriormente, se transmite a la muestra y luego se refleja en el eje del cilindro. Este choque reflejado se mueve hacia afuera a lo largo de la dirección radial y se vuelve a reflejar en el límite de la capa de muestra. Este proceso se repite unas cuantas veces, mientras el límite continúa moviéndose hacia adentro, comprimiendo así la muestra lentamente. Las condiciones físicas requeridas de la muestra se logran cuando la alta presión en la muestra comprimida detiene el movimiento hacia adentro de la carga útil. Este esquema genera una compresión de baja entropía del material de muestra que conduce a las condiciones físicas exóticas que se espera que existan en los núcleos planetarios21.

La figura 5 muestra la configuración haz-objetivo del esquema experimental que utiliza un haz con un punto focal circular. Una cara del objetivo se irradia con el haz de modo que el eje del haz coincida con el eje del objetivo. El rango de iones es mayor que la longitud del objetivo, por lo que la deposición de energía a lo largo de la trayectoria de la partícula es uniforme. En esta configuración, el material de la muestra también es calentado directamente por el haz de iones, junto con parte de la capa circundante de alta Z que se encuentra dentro del radio del punto focal. En la práctica, el radio del punto focal se considera igual al ancho total a la mitad del máximo (FWHM) de la distribución gaussiana. Esto significa que, a diferencia del otro esquema LAPLAS, no se forma alrededor de la muestra ninguna carga útil de alta densidad del caparazón de alta Z circundante. Cabe señalar que la muestra es precalentada por el haz de iones que conduce a una presión más alta. Sin embargo, la presión en la parte calentada circundante de la capa de alto Z es mucho mayor debido a la gran diferencia de densidad en las dos regiones. Esta configuración, por lo tanto, también conduce a un esquema de reflexión de choques múltiples, aunque el primer choque es más débil en comparación con el otro esquema LAPLAS debido al precalentamiento (prepresión) en la muestra. De hecho, estos dos esquemas experimentales diferentes permiten acceder a diferentes partes del diagrama de fase. La principal ventaja del presente esquema es que funciona sin el empleo de un wobbler.

Configuración haz-objetivo del esquema LAPLAS utilizando un punto focal circular.

En este estudio, consideramos el esquema LAPLAS que usa un punto focal circular con la configuración haz-objetivo que se muestra en la Fig. 5. Se usa un grupo de uranio con una energía de partículas de 2 GeV/u, mientras que el perfil de intensidad temporal es parabólico con una duración de 200 ns (pie a pie). Se supone que la distribución de intensidad radial en el punto focal es gaussiana. Se consideran diferentes valores del FWHM incluyendo, 2, 2.5, 3, 3.5 y 4 mm, respectivamente. A efectos prácticos, se supone que el FWHM de la distribución es el radio del haz. Tamaños tan grandes del punto focal significan que los requisitos de enfoque del haz son muy relajados. Además, se utilizan diferentes intensidades de agrupamiento, por ejemplo, 5 × 1010, 1011, 2 × 1011 y 3 × 1011 iones, respectivamente.

El objetivo está compuesto por una muestra de carbono que tiene una densidad de 2,25 g/cm3 y que está encerrada en una capa cilíndrica de tungsteno. Se consideran diferentes valores del radio inicial de la muestra, R\(_{si}\), incluidos 200, 300, 400 y 500 μm, respectivamente. Esto conduce a una masa de muestra de 2,3, 6,4, 11,3 y 17,7 mg/cm, respectivamente. El radio exterior de la capa de tungsteno es de 5 mm. También utilizamos numerosos valores de la longitud del cilindro, incluidos 3, 4, 5, 6 y 7 mm, respectivamente.

El código de computadora BIG2 es un modelo de simulación hidrodinámica bidimensional que está equipado con la física necesaria relevante para el problema del calentamiento y la compresión de la materia del haz. El código puede manejar geometría plana y cilíndrica.

Se utiliza un modelo de parada en frío descrito en 48 para calcular la deposición de energía del haz de iones en el objetivo. Esta aproximación es válida, ya que en los objetivos calentados por haz de iones, la temperatura es bastante baja (por debajo de 10 eV) por lo que los efectos de ionización son insignificantes. Los efectos del plasma sobre el poder de frenado se vuelven importantes cuando el nivel de ionización en el material es significativo, lo que requiere una temperatura mucho más alta.

Se utiliza un modelo EOS semiempírico descrito en 49,50 para tratar diferentes fases del material objetivo. Este modelo considera una ecuación de estado macroscópicamente correcta que tiene en cuenta los estados sólido, líquido y gaseoso, así como las regiones bifásicas de fusión y evaporación. Debido a las escalas de tiempo relativamente largas (alrededor de 100 ns) involucradas en este problema, se considera que el material objetivo se encuentra en condiciones de equilibrio termodinámico local. En tal caso, se puede aplicar en el modelado numérico del objetivo expandido la ecuación de estado en forma tabular, utilizando la construcción de Maxwell en la región bifásica líquido-gas, como se ha discutido en34.

Las propiedades mecánicas (elástico-plásticas) de los materiales sólidos se tienen en cuenta mediante el modelo no lineal de Prandtl-Reuss con el criterio de fluencia de von Mises, que viene dado por las siguientes ecuaciones diferenciales para la parte desviadora \({\textbf {S }}\) del tensor de tensión \(\mathbf{\sigma }= -P \ {\textbf {I}} + {\textbf {S}}\) (donde P es la presión, y \({\textbf {I}}\) es el tensor de identidad) 51:

Si \({\textbf {S}}.{\textbf {D}} < 0\) o \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} < \frac{2}{3} Y ^2\)

Si \({\textbf {S}}.{\textbf {D}} > 0\) y \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} = \frac{2}{3} Y ^2\).

Aquí G es el módulo de corte, Y es el límite elástico y ambos parámetros son característicos del material sólido, que para el alcance de un estudio paramétrico se toman como parámetros independientes y constantes. Además, en las Ecs. (1) y (2), \({\textbf {D}}\) es el tensor de velocidad de deformación:

donde \({\textbf {v}}\) es el campo de velocidad y el superíndice T indica el tensor de transposición.

Distribución de densidad objetivo inicial generada por el código BIG2.

El algoritmo numérico de BIG2 se basa en un esquema de tipo Godunov52, que utiliza un enfoque de volumen finito en el dominio del espacio-tiempo. Los flujos se calculan utilizando la solución del problema de Riemann en cada límite entre celdas. Es un esquema conservador que tiene una precisión de segundo orden en el espacio y una precisión de primer orden en el tiempo. El código se basa en un esquema numérico euleriano que utiliza una cuadrícula móvil rectangular curvilínea. La rejilla se adapta al gradiente de los parámetros físicos (presión, temperatura, densidad) debido a la condensación de las líneas de la rejilla. El movimiento del límite de la cuadrícula se calcula de acuerdo con el tipo de límite, por ejemplo, podría ser un frente de choque, una interfaz de material, un límite libre, una pared rígida, etc. La reconstrucción de la cuadrícula en el nuevo paso de tiempo se lleva a cabo mediante un mapeo casi conforme de la cuadrícula rectangular al área con el límite numérico de la cuadrícula calculado en el nuevo paso de tiempo, teniendo en cuenta el gradiente del parámetro físico especificado. Se pueden encontrar más detalles sobre las técnicas numéricas utilizadas en el código en la referencia 35. El código BIG2 puede tratar objetivos de múltiples capas compuestos de diferentes materiales y puede manejar geometrías de objetivo complicadas.

En esta sección presentamos los resultados de la simulación numérica obtenidos utilizando el código hidrodinámico 2D BIG2. El haz y los parámetros del objetivo utilizados en este estudio se indican arriba. Para el tungsteno se utiliza un modelo EOS49,50 semiempírico, mientras que para el carbono se consideran los datos de SESAME53. La deposición de energía iónica se calcula utilizando el código informático SRIM descrito en 48. Cabe señalar que en la escala de tiempo de nuestro interés, la conducción térmica no es importante y, por lo tanto, la excluimos de las simulaciones. Observamos que aunque el SIS100 está diseñado para entregar una intensidad de iones de uranio de 5 × 1011, nuestra transición de fase deseada en el carbono se puede lograr utilizando intensidades más bajas.

Asumimos una intensidad de grupo de 3 × 1011 iones de uranio con una energía de partícula de 2 GeV/u. El perfil de potencia temporal es parabólico con una longitud de haz de 200 ns (pie a pie). El punto focal tiene geometría circular, que tiene una distribución de intensidad gaussiana en dirección radial, con un FWHM de 3 mm. El radio de la muestra es de 0,5 mm y el radio del objetivo exterior es de 5 mm, mientras que la longitud del objetivo es de 7 mm. Las densidades iniciales de carbono y tungsteno utilizadas en estas simulaciones son 2,25 y 19,27 g/cm3, respectivamente. Las condiciones iniciales del objetivo se muestran en la Fig. 6, donde presentamos la distribución de densidad objetivo generada por el código BIG2 en t = 0 ns.

Condiciones físicas del objetivo generadas por el código BIG2 en t = 100 ns, radio de muestra R\(_{si}\) = 0,5 mm, radio exterior del objetivo, R\(_o\) = 5 mm, longitud del objetivo = 7 mm, manojo intensidad = 3 × 1011 iones de uranio, longitud del grupo = 200 ns, energía iónica = 2 GeV/u, (a) energía específica, (b) temperatura, (c) presión y (d) densidad.

Las condiciones físicas del objetivo calculadas por el código BIG2 en t = 100 ns (medio del grupo), se presentan en la Fig. 7. Se ve en la Fig. 7a, donde graficamos la distribución de energía específica, que la energía específica en el el carbono es de aproximadamente 4 kJ/g, que hasta este momento se debe únicamente al calentamiento del haz.

La distribución de temperatura correspondiente se da en la Fig. 7b, que muestra que la temperatura máxima en el tungsteno alrededor de la muestra es del orden de 11.000 K. Es interesante notar que el carbono tiene un valor más alto de energía específica en comparación con el tungsteno, mientras que la temperatura muestra un comportamiento opuesto.

La alta temperatura en la zona calentada del haz conduce a una alta presión y esta distribución de presión se representa en la Fig. 7c. Se ve que la región de tungsteno alrededor de la muestra de carbono tiene una alta presión de alrededor de 70 GPa, que impulsa un choque cilíndrico convergente en la dirección radial.

La distribución de densidad objetivo en t = 100 ns se presenta en la Fig. 7d. Se ve que no hay compresión en la región de tungsteno alrededor del carbono porque esa región está fuertemente calentada por el haz. Por lo tanto, no se genera ningún anillo de tungsteno de "carga útil" de alta densidad alrededor del carbono.

Igual que en la Fig. 6, pero en t = 200 ns (final del grupo de iones).

Las distribuciones de las condiciones físicas objetivo generadas por el código BIG2 en t = 200 ns (final del grupo), se presentan en la Fig. 8. Se ve en la Fig. 8a que en este momento, la energía específica en el carbono es del orden de 14 kJ/g, que es el resultado combinado del calentamiento por haz directo y el calentamiento por compresión.

En la Fig. 8b, presentamos la distribución de temperatura correspondiente, que muestra que la temperatura máxima en el tungsteno alrededor de la muestra es de aproximadamente 29,000 K, que disminuye a lo largo del radio en dirección hacia afuera. Este comportamiento se debe a la distribución gaussiana de la intensidad en el punto focal.

La figura 8c muestra que existe una alta presión del orden de 158 GPa en una región alrededor del eje, mientras que tiene un valor menor en la parte circundante. Esto se debe a que el choque transmitido desde la región de tungsteno de alta presión todavía reverbera entre el eje y el límite de tungsteno-carbono. Este punto se explicará en detalle en la Fig. 9.

La distribución de densidad correspondiente se muestra en la Fig. 8d.

Para explicar los detalles del proceso de implosión involucrado en este esquema, representamos en la Fig. 9 la densidad frente al radio en la mitad del eje (L = 3,5 mm), en diferentes momentos durante la implosión. Se ve que en t = 126 ns, el choque transmitido desde el tungsteno de alta presión al carbono ha llegado a una posición radial de r = 50 μm. Cabe señalar que, debido al precalentamiento del material sin choque, la presión por delante del choque aumenta continuamente, lo que debilita el choque. El perfil de densidad marcado con t = 132 ns muestra que el impacto ha llegado al eje, donde se refleja y el perfil en t = 145 ns muestra la posición del impacto reflejado en ese momento. Este proceso se repite unas cuantas veces más, mientras que la fuerza del choque disminuye continuamente. La compresión final se logra en t = 270 ns, que muestra una densidad uniforme del orden de 3,75 g/cm3 a lo largo de todo el radio. Las líneas verticales representan la posición del límite carbono-tungsteno en diferentes momentos. Se ve que este límite se mueve continuamente hacia adentro, comprimiendo lentamente el material de la muestra.

Densidad vs radio en diferentes momentos en el medio del eje.

Condiciones físicas alcanzadas en t = 270 ns.

Perfiles de densidad, temperatura y presión logrados en t = 270 ns, (a) a lo largo del radio en la mitad del eje y (b) a lo largo del eje (r = 0).

En la Fig. 10 presentamos las condiciones físicas logradas en t = 270 ns. Para aumentar la resolución de los resultados, mostramos solo el radio interior de 1 mm del cilindro. Se ve que la densidad es de unos 3,75 g/cm3, la presión es de unos 109 GPa, mientras que la temperatura es del orden de 5000 K. El diagrama de fases del carbono (Fig. 1) muestra que en estas condiciones, el carbono sufre una transición de fase y se convierte en diamante.

Para tener una mejor comprensión cuantitativa de los resultados, es útil trazar perfiles unidimensionales de densidad, temperatura y presión a lo largo del radio y del eje, respectivamente. Los perfiles a lo largo del radio se trazan en el centro del eje (L = 3,5 mm).

La figura 11a muestra que la densidad, la temperatura y la presión son muy uniformes a lo largo del radio, lo que indica que el problema se puede tratar con un modelo hidrodinámico unidimensional a lo largo del radio. Por lo tanto, el resto de los resultados presentados en este artículo se basan en una versión unidimensional del código BIG2.

En la Fig. 11b se muestra que los perfiles también son uniformes a lo largo de la mayor parte del eje en la parte interior de la muestra. Se concluye a partir de las Fig. 11a yb que se producirá un diamante cilíndrico con una longitud de aproximadamente 6 mm y un radio de aproximadamente 385 µm.

También se debe señalar que la optimización de la longitud del objetivo es un tema importante, ya que es deseable un objetivo más corto para facilitar el diagnóstico. Por lo tanto, hemos realizado simulaciones utilizando objetivos más cortos con longitud, L = 3, 4, 5 y 6 mm, respectivamente. El resto de los parámetros son los mismos. Los resultados se representan en la Fig. 12.

En la Fig. 12a, trazamos los perfiles de los parámetros físicos logrados frente al eje en t = 270 ns, usando una longitud de cilindro de 3 mm. Se ve que los valores obtenidos de los parámetros son los mismos que antes, pero la longitud del diamante es de aproximadamente 1,7 mm.

Los resultados correspondientes a L = 4 mm se presentan en la Fig. 12b. Se ve que la longitud sobre la que las condiciones físicas son uniformes es de unos 3 mm, que representa la longitud del diamante producido.

De manera similar, en la Fig. 12c trazamos los perfiles de densidad, temperatura y presión a lo largo del eje en t = 270 ns para el caso, L = 5 mm, lo que muestra que la longitud del diamante producido es de aproximadamente 4 mm.

Las condiciones físicas respectivas obtenidas usando L = 6 mm, se presentan en la Fig. 12d, que muestra que el diamante producido tiene una longitud de aproximadamente 5 mm.

El radio de la zona del diamante es el mismo (alrededor de 385 μm) en todos los casos anteriores.

Densidad, temperatura y presión a lo largo del eje en t = 270 ns, (a) longitud objetivo = 3 mm, (b) longitud objetivo = 4 mm, (c) longitud objetivo = 5 mm y (d) longitud objetivo = 6 mm.

En la Tabla 1 presentamos los valores precisos de los parámetros físicos obtenidos en las simulaciones usando diferentes valores del tamaño del punto focal representado por el FWHM de la distribución de intensidad Gaussiana, incluyendo, 2, 2.5, 3, 3.5 y 4 mm, respectivamente. Se ve que utilizando FWHM = 2 mm, la densidad alcanzada es de unos 3,67 g/cm3, la presión alcanzada es de unos 127 GPa, mientras que la temperatura es de 8000 K en la muestra de carbón comprimido, mientras que el tiempo de implosión, t\(_{ impl}\), es 240 ns. La segunda fila de esta tabla muestra que usando FWHM = 2,5 mm, los parámetros físicos alcanzados correspondientes en el carbón comprimido tienen valores de 3,74 g/cm3, 120 GPa y 6300 K, respectivamente. El tiempo de implosión en este caso es de 255 ns. La tabla muestra además que con el aumento del valor de FWHM, la presión final y la temperatura alcanzadas en la muestra disminuyen correspondientemente. La densidad final, por otro lado, sigue siendo bastante insensible. Esto se debe a que los procesos hidrodinámicos, incluida la reflexión de choques múltiples, permanecen sin cambios. Además, el tiempo de implosión aumenta a medida que aumenta el FWHM. Este comportamiento es muy lógico porque el nivel de deposición de energía específica disminuye a medida que aumenta el tamaño del punto focal, lo que conduce a una reducción de la temperatura y la presión, lo que hace que la implosión sea más lenta y, por lo tanto, t\(_{impl}\) se vuelve más larga . Es importante señalar que, de acuerdo con el diagrama de fase de carbono que se muestra en la Fig. 1, todos los conjuntos de condiciones físicas que se indican en la tabla anterior corresponden a la fase de diamante. En el presente caso, la masa de la muestra es de 17,7 mg/cm, mientras que el radio final de la muestra en el momento de lograr la compresión es de aproximadamente 385 µm.

En la Tabla 2, presentamos los resultados utilizando una masa más pequeña de la muestra, a saber, 11,3 mg/cm, que corresponde a un radio de muestra inicial, R\(_{si}\) = 400 μm, mientras que el resto de los parámetros son los igual que en el caso anterior. Esta tabla muestra que utilizando FWHM = 2 mm, la densidad, la presión y la temperatura alcanzadas en la muestra comprimida son 3,7 g/cm3, 134 GPa y 8100 K, respectivamente, mientras que el tiempo de implosión, t\(_{impl}\) es 231 ns. Comparando estos valores con los valores correspondientes en la Tabla 1, se ve que los valores de los parámetros físicos son similares, mientras que el tiempo de implosión en el presente caso es algo más corto. El mismo comportamiento se observa para los demás valores del FWHM. Por lo tanto, los resultados son insensibles a una variación significativa en la masa de la muestra. Observamos que el radio final de la muestra a la compresión lograda es de aproximadamente 305 μm.

En la Tabla 3, presentamos los resultados considerando un radio de muestra inicial, R\(_{si}\) = 300 μm que corresponde a una masa de muestra de 6,36 mg/cm. El resto de parámetros son los mismos que en los dos casos anteriores. Esta tabla muestra que utilizando FWHM de 2 mm, la densidad máxima de la muestra es de 3,85 g/cm\(^3\), que es superior a los valores correspondientes en los dos casos anteriores indicados en las Tablas 1 y 2, mientras que la temperatura final es lo mismo (8100 K). Esto se debe a que, en el presente caso, la masa de la muestra es significativamente menor, mientras que la energía de entrada de conducción es la misma. En consecuencia, la presión final en el presente caso es mayor (172 GPa) debido a una mayor densidad. Además, el tiempo de implosión, t\(_{impl}\) es de 192 ns, que es más corto que los valores correspondientes en los casos anteriores. Se observa un patrón similar en los resultados presentados en las siguientes filas que representan diferentes valores del tamaño del punto. El radio de muestra logrado en el momento de la compresión máxima es de aproximadamente 230 μm.

Finalmente, en la Tabla 4 presentamos los resultados utilizando el valor más corto de R\(_{si}\) = 200 μm, que corresponde a una muestra de masa de 2,8 mg/cm. Se ve que usando FWHM de 2 mm, t\(_{impl}\) es 160 ns, lo que significa que una parte significativa de la energía del haz no está disponible para calentar, y como consecuencia la temperatura máxima de la muestra es de 7530 K , que es menor que los valores correspondientes en las tres tablas anteriores. Sin embargo, en el presente caso, la masa de la muestra es mucho más pequeña y, por lo tanto, se comprime de manera más eficiente. Esto conduce a una mayor densidad de 3,92 g/cm3, lo que da como resultado una mayor presión de 183 GPa. En el caso de FWHM de 3 mm y superior, t\(_{impl}\) es de 200 ns y superior, lo que significa que toda la energía del grupo está disponible para calentar. Una comparación de los resultados con los parámetros correspondientes en las tres tablas anteriores muestra que los valores son comparables. El radio final de la muestra comprimida es de 153 μm.

A continuación, resumimos los resultados obtenidos usando una intensidad de haz más baja de 2 × 1011 iones, mientras que el resto del haz y los parámetros del objetivo son los mismos que se usaron en los diferentes casos discutidos anteriormente. En la Tabla 5 presentamos los valores precisos de los parámetros físicos obtenidos utilizando varios tamaños de haz de luz caracterizados por diferentes valores de FWHM de la distribución de intensidad gaussiana. En el presente caso, la masa de la muestra es de 17,7 mg/cm.

En la Tabla 5 se observa que los valores alcanzados de los parámetros físicos son inferiores a sus valores correspondientes presentados en la Tabla 1. Esto se debe a que una menor intensidad del haz significa una menor deposición de energía específica, lo que conduce a una temperatura más baja, lo que se traduce en una menor presión de conducción, que produce una menor compresión. Además, t\(_{impl}\) también es más largo que los valores correspondientes anotados en la Tabla 1. Sin embargo, la Fig. 1 muestra que todos los conjuntos de condiciones físicas logradas en el presente caso pertenecen a la fase de diamante del carbono. El radio final de la muestra de carbón comprimido es de aproximadamente 395 μm.

Los resultados obtenidos usando esta intensidad de racimo, considerando una masa de muestra más pequeña de 11.3 mg/cm, se indican en la Tabla 6. Los resultados correspondientes usando la intensidad más alta anterior se presentan en la Tabla 2. Se ve que se lograron valores de densidad de carbono, temperatura y presión. que se muestran en la Tabla 6 son significativamente más bajos que sus valores correspondientes dados en la Tabla 2. Sin embargo, los diferentes conjuntos de parámetros físicos anotados en la Tabla 6 indican que la muestra se transformará en la fase de diamante, como se muestra en la Fig. 1. Es También es interesante notar que una comparación entre las Tablas 5 y 6 (que usan la misma intensidad de racimo de 2 × 1011 iones), muestra que a pesar de la diferencia en la masa de la muestra, los resultados son bastante similares, lo que indica la solidez de este esquema. El radio final de la muestra de carbón comprimido es de aproximadamente 315 μm.

A continuación, presentamos en la Tabla 7 los resultados de la simulación obtenidos utilizando una masa de muestra de 6,4 mg/cm. Los resultados correspondientes que se producen usando una intensidad de racimo más alta se dan en la Tabla 3. Una comparación entre estas dos tablas muestra que existe el mismo patrón que antes. Los valores de los parámetros físicos anotados en la Tabla 7 son más bajos que los dados en la Tabla 3 debido a la reducción en la intensidad del racimo. Nuevamente, se ve que todos los diferentes conjuntos de condiciones físicas corresponden a la fase de diamante del carbono, como se muestra en la Fig. 1.

Los resultados de la simulación obtenidos utilizando la muestra de masa más pequeña de 2,8 mg/cm, se presentan en la Tabla 8. Estos resultados nuevamente indican que los conjuntos de valores de los parámetros físicos corresponden a la fase de diamante del carbono. Por lo tanto, se concluye que utilizando esta intensidad de grupo, es posible transformar el carbono en diamante considerando una amplia gama de espacio de parámetros de haz y objetivo.

A continuación presentamos un resumen de los resultados obtenidos utilizando una intensidad de racimo de 1011 iones. Observamos que solo se consideran los valores más bajos de la masa de la muestra, a saber, 2,8 y 6,4 mg/cm. La implosión se vuelve ineficiente con la masa de muestra más grande porque la energía impulsora no es suficiente. Por la misma razón, no consideramos el FWHM de 4 mm, porque el punto focal es demasiado grande para proporcionar suficiente energía específica para impulsar la implosión de manera eficiente.

En la Tabla 9, presentamos los valores alcanzados de los parámetros físicos obtenidos utilizando una masa de muestra de 6,4 mg/cm. Se ve que la densidad es de alrededor de 3,6 g/cm3 para los cuatro valores diferentes de FWHM, mientras que la temperatura y la presión, respectivamente, se reducen a medida que aumenta FWHM. El tiempo de implosión también aumenta, lo que indica que la implosión se vuelve más lenta a medida que aumenta el tamaño del punto. La razón de este comportamiento se explica en las secciones anteriores. También se debe tener en cuenta que los valores de los parámetros físicos indicados en la Tabla 9 sugieren que la fase de diamante del carbono se puede lograr con estos parámetros de haz y objetivo.

La Tabla 10 presenta los resultados de la simulación utilizando una masa de muestra de 2,8 mg/cm. Se ve que utilizando un FWHM de 2 mm, una densidad de 3,76 g/cm3, mientras que en el caso anterior señalado en la Tabla 9, es de 3,66 g/cm3. La presión en el presente caso es de 97 GPa en comparación con un valor inferior de 78 GPa en la Tabla 9. La temperatura, en la mano, es comparable en los dos casos. Esto se debe al hecho de que la potencia de entrada de conducción es la misma en ambos casos, por lo que la masa más pequeña se comprime de manera más eficiente, lo que conduce a una mayor densidad.

También es interesante notar que para los valores más altos de FWHM, a saber, 3 y 3,5 mm, los valores correspondientes de los parámetros son similares en las dos tablas. Esto se debe a que para un tamaño de punto focal tan grande, la deposición de energía específica es baja y el material de muestra no se comprime de manera eficiente, incluso para la masa más pequeña.

También se han realizado simulaciones utilizando una intensidad de racimo de 5 × 1010 y los resultados se presentan a continuación. Observamos que, debido a la baja intensidad del haz, se consideran valores más pequeños de FWHM para mantener razonable el nivel de deposición de energía específica. Además, se considera que una masa de muestra más pequeña hace que la implosión sea eficiente.

En la Tabla 11 presentamos los valores de los parámetros físicos logrados utilizando una masa de muestra de 6,4 mg/cm. Se ve que según la Fig. 1, estos valores corresponden a la fase de diamante del carbono. La Tabla 12 muestra los mismos parámetros que la Tabla 11, pero utilizando una masa de muestra de 2,8 g/cm. Se ve que en este caso también se puede conseguir la fase de diamante.

Es interesante notar que las presiones máximas estimadas de Canyon Diablo y Popigai son del orden de 60 a 100 GPa, respectivamente. Nuestras simulaciones sugieren que se pueden generar presiones tan grandes en los experimentos LAPLAS. Estos experimentos, por lo tanto, no solo mejorarán nuestro conocimiento sobre la estructura y evolución de los planetas ricos en carbono, sino que también serán útiles para comprender los procesos de formación de las estructuras de carbono que se encuentran en dichos sitios.

Los extensos cálculos hidrodinámicos de las implosiones LAPLAS descritos en las secciones anteriores sugieren que este esquema permite comprimir dinámicamente las muestras de carbono a condiciones en las que se espera la formación de diamantes cúbicos o incluso estructuras más exóticas, como las que se encuentran en los sitios de impacto de meteoritos54. En consecuencia, es de gran interés recuperar los materiales formados en este estado transitorio. El análisis post mortem de las muestras recuperadas permitiría utilizar la amplia gama de técnicas de caracterización de materiales (por ejemplo, espectroscopia Raman, difracción de rayos X, microscopia electrónica, espectroscopia electrónica Auger) para encontrar, identificar y cuantificar los nuevos materiales generados55. Esto permitirá una mejor comprensión de los procesos de formación, posiblemente encontrando fases novedosas hasta ahora desconocidas, o incluso ponerlas a disposición para aplicaciones. Si bien la difracción de rayos X in situ de muestras comprimidas por choque láser ha demostrado la formación de nanodiamantes, e incluso indica que estos sobreviven a la descompresión rápida (unos pocos nanosegundos) a densidades ambientales8, su recuperación exitosa sigue siendo un gran desafío55. Después del impacto, las muestras son expulsadas en el curso de una liberación de superficie libre con velocidades de hasta 20 km/s. Los impactos a hipervelocidad al ralentizar la eyección en un receptor adecuado pueden destruir las nuevas fases, y el material escurridizo se dispersa en una gran área. La compresión cilíndrica en el esquema LAPLAS tiene la enorme ventaja de que la muestra a alta presión se genera esencialmente en reposo. Además, tanto la fase de compresión como la de descompresión son significativamente más largas, se extienden durante cientos de nanosegundos, lo que puede dar como resultado un mayor rendimiento y tamaños de cristal más grandes. Finalmente, los grandes volúmenes (> mm3) considerados para estos experimentos facilitarán significativamente la recuperación del material de muestra.

Además de dicho análisis post mortem, será crucial el monitoreo in situ del desempeño hidrodinámico de la implosión y las condiciones logradas tras el estancamiento. Esto permitiría probar y comparar los cálculos hidrodinámicos, lo cual es de particular importancia ya que tanto la muestra como el empujador atraviesan un amplio rango de parámetros en el régimen parcialmente degenerado fuertemente acoplado (la llamada "materia densa cálida"), donde la ecuación- de estado es poco conocido. Aquí, proponemos radiografía de rayos X, habilitada por potentes fuentes de rayos X impulsadas por un sistema láser de alta energía que se está planificando para experimentos de física de plasma en FAIR. La radiografía de rayos X que utiliza ráfagas intensas de rayos X de plasmas producidos por láser es una herramienta de diagnóstico indispensable en los experimentos HED, ya que permite medir la distribución de la densidad de las muestras densas que evolucionan rápidamente. Por ejemplo, en experimentos de choque, la medición de la velocidad del choque y la relación de compresión da acceso a EOS a presiones extremas en el Hugoniot56. En la fusión por confinamiento inercial, la velocidad de implosión, la simetría y la masa remanente de la capa de combustible proporcionan información crucial para ajustar el rendimiento de la implosión57.

(arriba) Esquema de la configuración propuesta para imágenes radiográficas en el eje utilizando una fuente de rayos X impulsada por láser, y (abajo) imágenes radiográficas simuladas de (a) el objetivo inicial, (b) después de la compresión en un tiempo de 270 ns, y (c) lineouts centrales en ambos tiempos de sondeo.

In the past, we have proposed high-intensity laser-driven hard X-ray radiography to monitor the implosion and strong compression in the LAPLAS scheme21. Laser pulses focused to relativistic intensities (\(\ge\) 1018 W/cm2) are well known to produce copious amounts of supra-thermal electrons, which in turn excite bremsstrahlung with photon energies well above 100 keV70 keV) X-ray conversion efficiency measurement on the ARC laser at the National Ignition Facility. Phys. Plasmas 24, 033112 (2017)." href="/articles/s41598-023-28709-7#ref-CR58" id="ref-link-section-d307602644e6210"> 58, y tamaños de fuente de hasta 5 μm, limitados solo por las dimensiones del objetivo59. Si bien se prevé un láser de alta energía y alta intensidad (energía de pulso kJ en picosegundos de duración) para los experimentos HED en FAIR para impulsar fuentes de rayos X tan duras, para la fase inicial del programa experimental se utilizará un láser de pulso largo (nanosegundo) de energía más baja. el láser estará disponible. Enfocado a intensidades del orden de 1015 W/cm2, se produce un plasma con una temperatura de pocos keV, que se expande en escalas de tiempo de nanosegundos hasta aproximadamente 100 μm. La emisión de línea de resonancia excitada por colisión de iones altamente cargados en este plasma puede alcanzar tasas apreciables. La eficiencia de conversión de la energía láser en emisión lineal de rayos X de helio-alfa normalmente alcanza valores de 10−4 a 10−3 para energías de fotones de hasta 10 keV60.

Dado el material de muestra de baja Z y la compresión bastante baja en los experimentos propuestos en este trabajo, aquí evaluamos el potencial de diagnóstico utilizando fuentes de rayos X "térmicas". En la configuración propuesta, las imágenes radiográficas se realizarían "en el eje", con el eje de la imagen alineado con el eje del cilindro del objetivo LAPLAS. Esto permite sondear a través de la muestra de baja Z comprimida sin obstrucción del empujador de alta Z circundante. En la Fig. 13 (arriba) se muestra un esquema de la configuración propuesta. Dada la emisión isotrópica del plasma impulsado por láser, la lámina de retroiluminación deberá ubicarse bastante cerca del objetivo LAPLAS (aquí 20 mm), para garantizar una cantidad suficiente de fotones de rayos X por elemento de resolución en el objetivo. Observamos que en esta proximidad cercana al foco de iones, la fluencia es comparable a la del calentamiento del empujador, que destruiría prematuramente la lámina del retroiluminador. Por lo tanto, este esquema de retroiluminación solo es factible con haces anulares con una fluencia de iones insignificante en el eje.

Hemos generado radiografías sintéticas realizando cálculos de trazado de rayos a través de las distribuciones de densidad predichas por los cálculos hidrodinámicos informados en este documento. El muestreo de rayos tiene en cuenta el tamaño de fuente esperado típico de los plasmas producidos por láser de nanosegundos (aquí hemos utilizado un FWHM de 100 μm). Hemos asumido un pulso láser de 200 J de energía (longitud de onda 527 nm) con una duración de pulso de nanosegundos, es decir, los parámetros láser proyectados para que el sistema láser esté operativo para los primeros experimentos de física de plasma en FAIR. Suponiendo una eficiencia de conversión de rayos X de 10−4, esto produciría 7 × 1012 fotones a una energía fotónica de 9 keV (Zn He-alfa). Con esta energía fotónica, los detectores de píxeles de rayos X de detección directa de última generación, como el detector Jungfrau61, ​​alcanzan una eficiencia cuántica cercana al 100 %, sensibilidad de fotón único y un alto rango dinámico. El detector se colocará de forma segura fuera de la trayectoria del haz de iones desviando los rayos X transmitidos con un cristal de rayos X adecuado. El uso de un cristal de grafito pirolítico altamente recocido (ver, por ejemplo, 62) daría como resultado un ángulo de desviación de 24°, mucho mayor que el ángulo de enfoque del haz de iones de aprox. 100 mrad. A una distancia de 250 mm, el diámetro del haz de iones habrá aumentado a aprox. 25 mm, lo que resulta en una fluencia más de 600 veces menor que en la muestra. Dado el calentamiento máximo previsto de la muestra de carbono por la fluencia en el eje de 8000 K, esperamos un calentamiento insignificante del cristal de rayos X. Se ha demostrado que el grafito conserva su alta reflectividad a temperaturas muy por encima de 1000 K63. Con el detector colocado a una distancia de 0,5 m (lo que da como resultado un aumento de 0,5 m/20 mm = 25), un píxel de 100 μm subtiende un ángulo sólido de 3 × 10−9 y, por lo tanto, recoge una media de aproximadamente 22.000 fotones. La atenuación de los rayos X dentro de la muestra se calcula usando opacidades tabuladas64. La muestra sin comprimir de 4 mm de largo tiene una densidad de área de 0,88 g/cm2, lo que da como resultado una transmisión del 6,9 % para fotones de 9 keV. Tras la compresión, la densidad de área en el eje alcanza hasta 1,54 g/cm2, lo que provoca una caída significativa en la transmisión de alrededor del 0,9 %. A continuación, se determina el número de fotones detectados en cada píxel, incluido el ruido de disparo del número finito de fotones por píxel y las estadísticas de absorción de fotones en la muestra para obtener una predicción realista de la calidad de imagen esperada.

Las Figuras 13a yb muestran las imágenes radiográficas simuladas del blanco inicial y después de la compresión en un tiempo de 270 ns, respectivamente. Las imágenes muestran claramente la pared del empujador de alta Z moviéndose hacia adentro. Si bien el borde está significativamente borroso debido a la fuente de rayos X extendida, el buen contraste en las imágenes aún permitiría determinar la posición de la pared, midiendo así el diámetro final de la muestra. mientras que varias mediciones en diferentes momentos proporcionarían la velocidad de implosión. La transmisión a través del centro de muestreo está directamente relacionada con la densidad del área en el eje. Dada la rarefacción axial insignificante en cualquier extremo de la muestra, esto proporciona una determinación directa de la densidad. La Figura 13c muestra líneas (ancho de un píxel) a través de las imágenes radiográficas. Cerca del centro encontramos una relación señal-ruido de píxel a píxel de 14 para la muestra comprimida (frente a 40 para el objetivo inicial). Esto se puede mejorar aún más cuando se promedia sobre un número de píxeles adyacentes asumiendo una distribución de densidad homogénea. Estos resultados demuestran que se puede obtener información valiosa a partir de imágenes radiográficas, incluso cuando se utilizan fuentes de retroiluminación térmica impulsadas por láser de pulso largo.

En este artículo presentamos simulaciones numéricas de implosión de una muestra de carbono empleando un esquema LAPLAS especial que es impulsado por un haz de uranio intenso que tiene un punto focal circular. Este esquema simplifica el problema ya que no requiere el uso de un wobbler para generar un haz hueco con un punto focal anular. Para realizar las simulaciones se utiliza el código hidrodinámico 2D, BIG2. Se utiliza una amplia gama de parámetros de viga que corresponden a los parámetros de diseño de la viga SIS100 en la instalación FAIR. Estos incluyen una intensidad de grupo de 5 × 1010, 1011, 2 × 1011 y 3 × 1011 iones de uranio, respectivamente. La longitud del racimo es de 200 ns (pie a pie), con un perfil de intensidad temporal parabólico. Se consideran diferentes valores del tamaño del punto focal caracterizados con FWHM de la distribución de intensidad gaussiana, incluidos 2, 2,5, 3, 3,5 y 4 mm, respectivamente.

El objetivo es un cilindro de varias capas compuesto por una muestra de carbono encerrada en una capa de tungsteno. Se utilizan diferentes valores del radio inicial de la muestra, R\(_{si}\) = 200, 300, 400 y 500 \(\mu\)m, respectivamente, mientras que el radio del cilindro exterior se considera de 5 mm. Se asumen varias longitudes objetivo que incluyen 3, 4, 5, 6, 7 mm, respectivamente. Estos estudios indican que a lo largo del rango de parámetro objetivo y haz amplio considerado, es posible generar las condiciones físicas extremas en la muestra de carbono que existen muy por debajo de la superficie de los planetas extrasolares ricos en carbono, donde se espera que exista carbono en la fase de diamante. . Estos experimentos serán, por tanto, muy útiles para comprender la estructura y evolución de estos planetas. Además, también será posible estudiar las condiciones de formación del tipo especial de diamantes con trastornos de apilamiento llamados diafitas, descubiertos en diferentes sitios de impacto de asteroides. También se discuten brevemente las técnicas que se utilizarán para diagnosticar estos experimentos.

Los datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles en el artículo.

Daulton, T. Nanodiamantes extraterrestres en el cosmos. En Ultrananocrystaline Diamond: Synthesis, Properties and Applications (eds Shenderova, O. & Gruen, D.) 23 (Springer, 2006).

Capítulo Google Académico

Heaney, PJ, Vincenzi, EP y De, S. Diamantes extraños: los orígenes misteriosos de las estructuras carbonadas. Elementos 1, 85 (2005).

Artículo CAS Google Académico

Duffy, TS, Madhusudan, N. & Lee, KKL Minerología de superplanetas terrestres. En Tratado de Geofísica (ed. Shubert, G.) 148 (Elsevier, 2015).

Google Académico

Bailes, M. et al. Transformación de un comienzo en un planeta en un binario púlsar de milisegundos. Ciencia 333, 1717 (2011).

Artículo ADS CAS Google Académico

Nemeth, P. et al. Nanoestructuras compuestas de diamante y grafeno. Nano Lett. 20, 3611 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Nemeth, P. et al. Nanodiamantes estructurados en difita con simetrías de seis y doce veces. diámetro Relativo Mate. 119, 108573 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Nemeth, P. et al. Materiales de carbono formados por impacto con unidades nanoestructuradas intercrecidas unidas por sp3 y sp4. PNAS 119, e2203672119 (2022).

Artículo CAS Google Académico

Kraus, D. et al. Formación de diamantes en hidrocarburos comprimidos con láser en condiciones del interior planetario. Nat. Astron. 1(9), 606 (2017).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Nuske, R. et al. Transformación de grafito en diamantes a nanoescala mediante un pulso láser de femtosegundos. aplicación física Lett 100, 043101 (2012).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Schönberg, K. et al. Capacidades científicas de alta densidad de energía en la instalación para la investigación de iones y antiprotones. física Plasmas 27, 043103 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Necesidad de compresión de grupos para hidrodinámica inducida por iones pesados ​​y estudios de fragmentación de haces en objetivos sólidos en una instalación de sincrotrón propuesta. física Rev. E 63, 036407 (2001).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. HEDgeHOB: Materia de alta densidad de energía generada por haces de iones pesados ​​en la futura instalación para la investigación de antiprotones e iones. Núcleo Inst. Método A 577, 238 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Estudios de ecuación de propiedades de estado de materia de alta densidad de energía utilizando haces de iones pesados ​​intensos en la futura instalación FAIR: la colaboración HEDgeHOB Nucl. Inst. Métodos B 245, 85 (2006).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Influencia de la ecuación de estado de la materia y las características del haz de iones en el calentamiento y compresión del blanco. física Rev. ST Acel. Vigas 6, 020101 (2003).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tahir, NA et al. Impacto de un haz de protones de un gran colisionador de hadrones de 7 TeV/c sobre un objetivo de cobre. Aplicación J. física 97, 083532 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tahir, NA et al. Simulaciones numéricas y análisis teórico de experimentos de alta densidad de energía en la próxima generación de instalaciones de haz de iones en Darmstadt: la colaboración HEDgeHOB. HEDP 2, 21 (2006).

ADS CAS Google Académico

Tahir, N. .A. Generación de choques planos utilizando haces de iones pesados ​​intensos: aplicación al conjunto de estudios de crecimiento de inestabilidad de Richtmyer-Meshkov. física Plasmas 18, 032704 (2011).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tahir, NA et al. Estudios de ecuación de estado de materia de alta densidad de energía utilizando haces de iones intensos en la instalación para la investigación de iones y antiprotones. contribución Física del plasma. 59, e201800143 (2019).

Artículo Google Académico

Tahir, NA y Long, KA Análisis de compresión y quemado de objetivos de fusión inercial de haz de iones, incluido el transporte de radiación. Z. Phys. A 325, 99 (1986).

ADS CAS Google Académico

Tahir, NA & Long, KA Modelado numérico de ondas Marshak de radiación. Parte láser. Vigas 2, 371 (1984).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Estudios de las condiciones del núcleo de la tierra y super-tierras utilizando haces de iones intensos en FAIR. ApJS 232, 1 (2017).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tahir, NA et al. Investigación de física planetaria impulsada por haces de iones en FAIR. APJS 238, 27 (2018).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tahir, NA et al. Estudios de ecuación de propiedades de estado de materia de alta densidad energética generada por intensos haces de iones en la instalación para la investigación de antiprotones e iones. física Rev. E 101, 023202 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Investigación de física planetaria en la instalación de antiprotones e investigación de iones utilizando haces de iones intensos. EUR. física J. Plus 137, 273 (2022).

Artículo Google Académico

Tahir, NA et al. Programa de investigación de física planetaria en la instalación de investigación de antiprotones e iones en Darmstadt. contribución Física del plasma. 57, 493 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, AR et al. Inestabilidad de Richtmyer-Meshkov en medios elástico-plásticos. física Rev. E 78, 056401 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, AR et al. Análisis lineal de la inestabilidad incompresible de Rayleigh-Taylor en sólidos. física Rev. E 80, 046305 (2009).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, SA et al. Efectos de espesor finito sobre la inestabilidad de Rayleigh-Taylor en sólidos elásticos acelerados. física Rev. E 95, 053108 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, SA et al. Inestabilidad de Rayleigh-Taylor en losas sólidas elásticas aceleradas. física Rev. E 96, 063115 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, SA et al. Inestabilidad lineal de Rayleigh-Taylor en un fluido newtoniano acelerado con ancho finito. física Rev. E 97, 043106 (2018).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, SA et al. Inestabilidad Magneto-Rayleigh-Taylor en un medio elástico de ancho finito que recubre un fluido ideal. J. Mecánica de fluidos. 867, 1012 (2019).

Artículo ADS CAS MATH Google Scholar

Piriz, SA et al. Límites de estabilidad para la inestabilidad de Rayleigh-Taylor en losas macizas elástico-plásticas aceleradas. física Rev. E 100, 063104 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Funck, U. et al. Alta densidad de energía en objetivos sólidos de gas raro e hidrógeno sólido. Núcleo Inst. Método A 415, 68 (1998).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Barnard, JJ et al. Teoría y simulaciones de objetivos cálidos y densos. Núcleo Inst. Método A 577, 275 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Fortov, VE et al. Simulaciones numéricas de frentes e interfaces no estacionarios por el método de Godunov en mallas móviles. Núcleo ciencia Ing. 123, 169 (1996).

Artículo ADS CAS Google Académico

Bundy, FP Diagrama de fase de presión-temperatura del elemento carbono. Física A 156, 169 (1989).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ross, M. La capa helada en Urano y Neptuno-diamantes en el cielo. Naturaleza 292, 435 (1981).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wenk, H. & Bulach, A. Composición mineral de la tierra. en Minerales: su constitución y origen, 586 (Cambridge University Press, 2004).

Durante, D. et al. Toda la diversión de la FERIA: Física fundamental en las instalaciones para la investigación de antiprotones e iones. física Scr. 94, 033001 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Geissel, H. et al. El proyecto super-FRS en GSI. Núcleo Inst. Método B 204, 71 (2003).

Artículo ADS CAS Google Académico

Winkler, M. et al. El estado de la instalación de vuelo super-FRS en FAIR. Núcleo Inst. Método B 266, 4183 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tahir, NA et al. Problemas relacionados con la alta densidad de energía y el estrés inducido por el haz en objetivos de extracción rápida super-FRS de grafito sólido. Parte láser. Vigas 26, 273 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Schwarz, C. PANDA Colaboración. Los experimentos PANDA en FAIR. J. física. Conf. Serie 374, 012003 (2012).

Artículo Google Académico

Spiller, PJ et al. Estado de los proyectos de sincrotrón FAIR actualización SIS18 y SIS100. en Proc. de IPAC2014 (2014).

Stoehlker, T. et al. APPA en FAIR: De la investigación fundamental a la aplicada. Núcleo instrumento Método B 365, 680 (2015).

Artículo ADS CAS Google Académico

Piriz, AR et al. Análisis de simetría de implosiones cilíndricas impulsadas por haces de iones giratorios de alta frecuencia. Física del plasma. Control. Fusión 45, 1733 (2003).

Artículo ADS CAS Google Académico

Minaev, S. et al. Formación de haz hueco de iones pesados ​​a la energía de 1 AGeV para experimentos de implosión utilizando un sistema de RF original para una rotación rápida. Núcleo instrumento Método A 620, 99 (2010).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ziegler, JF, Biersack, JP & Littmark, U. La parada y rangos de iones en sólidos (Pergamon Press, 1996).

Google Académico

Lomonosov, IV Ecuación multifásica de estado del aluminio. Parte láser. Vigas 25, 567 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Fortov, VE & Lomonosov, IV Ya B Zeldovich y problemas de ecuación de estado para la materia en condiciones extremas. física Usp. 57, 219 (2014).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Khan, AS & Huang, S. Teoría continua de la plasticidad (Wiley, 1995).

Matemáticas Google Académico

Godunov, SK et al. Solución Numérica de Problemas Multidimensionales de Dinámica de Gases (Nauka, 1976).

Google Académico

Stanford, PL y Johnson, JD Ed. SÉSAMO: Los Álamos Nat. Laboratorio. Datos EOS, LA-UR-92-3407.

Kraus, D. et al. Formación de nanosegundos de diamante y lonsdaleita por compresión de choque de grafito. Nat. común 7, 10970 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Schuster, AK et al. Recuperación de la nube de liberación de grafito cargado con láser e hidrocarburos: en busca de diamantes. J. física. D 56, 025301 (2023).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Kritcher, AL y col. Una medida de la ecuación de estado de las envolturas de carbono de las enanas blancas. Naturaleza 584, 51 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Dewald, E. .L. et al. Mediciones de rendimiento en vuelo del ablador de cápsulas a través de radiografías en franjas de implosiones de ICF en el NIF. J. física. Conf. Serie 688, 012014 (2016).

Artículo Google Académico

Chen, H. et al. Medición de eficiencia de conversión de rayos X de alta energía (>70 keV) en el láser ARC en la Instalación Nacional de Ignición. física Plasmas 24, 033112 (2017).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Borm, B. et al. Propiedades de fuentes de rayos X duros impulsadas por láser en una amplia gama de intensidades de láser. física Plasmas 26, 023109 (2019).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Ruggles, LE et al. Mediciones de producción de rayos X de 4 a 10 keV con el láser Z-Beamlet. Rev. Sci. instrumento 74, 2206 (2003).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mozzanica, A. et al. El detector JUNGFRAU para aplicaciones en fuentes de luz de sincrotrón y XFEL. sincronizar radiar Noticias 31, 16 (2018).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Smid, M. et al. Espejo para medir la señal de dispersión de rayos X de ángulo pequeño en experimentos de alta densidad de energía. Rev. Sci. instrumento 91, 123501 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

White, TG Observación del acoplamiento electrón-ion inhibido en grafito fuertemente calentado. ciencia Rep. 2, 889 (2012).

Artículo CAS Google Académico

Henke, BL et al. Interacciones de rayos X: fotoabsorción, dispersión, transmisión y reflexión en E = 50–30 000 eV, Z = 1–92. Núcleo de datos atómicos Tablas de datos 54, 181 (1993).

Artículo ADS CAS Google Académico

Descargar referencias

La publicación está financiada por Deutsche Forschungsgemeinschaft—491382106 y por Open Access Publishing Fund of GSI Helmholtz Center for Heavy Ion Research.

Financiamiento de acceso abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

Centro GSI Helmholtz para la investigación de iones pesados, Planckstrasse 1, 64291, Darmstadt, Alemania

Naeem Ahmad Tahir, Vincent Bagnoud y Paul Neumayer

E.T.S.I. Industriales, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071, Ciudad Real, Spain

Antonio Roberto Piriz y Sofía Ayelén Piriz

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

NAT contribuyó a la idea, realizó simulaciones y contribuyó a la interpretación de los resultados, VB contribuyó al material relacionado con FAIR, PN hizo el trabajo de diagnóstico y ARP y SAP contribuyeron a la interpretación de los resultados. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Naeem Ahmad Tahir.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Tahir, NA, Bagnoud, V., Neumayer, P. et al. Producción de diamantes utilizando intensos haces de iones pesados ​​en las instalaciones de FAIR y aplicación a la física planetaria. Informe científico 13, 1459 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-28709-7

Descargar cita

Recibido: 27 de octubre de 2022

Aceptado: 23 de enero de 2023

Publicado: 26 enero 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-28709-7

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.